Interferometryczna detekcja nieortogonalnch stanów qubitu

Wielkość: px
Rozpocząć pokaz od strony:

Download "Interferometryczna detekcja nieortogonalnch stanów qubitu"

Transkrypt

1 Uniwersytet Warszawski Wydział Fizyki Michał Jachura Nr albumu: Interferometryczna detekcja nieortogonalnch stanów qubitu Praca licencjacka na kierunku FIZYKA w ramach studiów indywidualnych Praca wykonana pod kierunkiem Prof. Konrada Banaszka w Instytucie Fizyki Teoretycznej UW Warszawa, Wrzesień 01

2 Oświadczenie kierującego pracą Potwierdzam, że niniejsza praca została przygotowana pod moim kierunkiem i kwalifikuje się do przedstawienia jej w postępowaniu o nadanie tytułu zawodowego. Data Podpis kierującego pracą Oświadczenie autora (autorów) pracy Świadom odpowiedzialności prawnej oświadczam, że niniejsza praca dyplomowa została napisana przeze mnie samodzielnie i nie zawiera treści uzyskanych w sposób niezgodny z obowiązującymi przepisami. Oświadczam również, że przedstawiona praca nie była wcześniej przedmiotem procedur związanych z uzyskaniem tytułu zawodowego w wyższej uczelni. Oświadczam ponadto, że niniejsza wersja pracy jest identyczna z załączoną wersją elektroniczną. Data Podpis autora (autorów) pracy

3 Streszczenie Praca zawiera opis badań układu doświadczalnego mającego realizować protokół kryptografii kwantowej nazywany protokołem trójstanowym. Eksperyment polegał na wygenerowaniu qubitów w określonych stanach, a następnie ich detekcji przy pomocy odpowiednio przygotowanego interferometru. Omówione zostały techniczne oraz fizyczne aspekty procedury dystrybucji klucza kryptograficznego, a także wskazane zostały potencjalne zagrożenia mające wpływ na jej bezpieczeństwo. Uzyskane wartości parametrów układu nie wykluczyły możliwości bezpiecznego przeprowadzenia takiej procedury. Słowa kluczowe qubit, kryptografia kwantowa, interferometria, QKD, foton, optyka kwantowa 13. Fizyka Dziedzina pracy (kody wg programu Socrates-Erasmus) Tytuł pracy w języku angielskim Interferometric detection of non-ortoghonal qubit states

4

5 Spis treści 1 Zagadnienia wstępne 1.1 Kryptografia symetryczna Kryptografia kwantowa, BB Cel pracy Zagadnienia teoretyczne 4.1 Qubit Sfera Blocha Protokół trójstanowy Płytka światłodzieląca Interferometr Macha-Zehndera Fizyczna realizacja qubitu Laser jako źródło pojedynczych fotonów Photon-number splitting attack Fizyczna realizacja protokołu trójstanowego Bezpieczeństwo protokołu trójstanowego Interferencja dwóch różnych modów monochromatycznego światła Układ doświadczalny Budowa części Alicji Budowa części Boba Wyniki pomiarów Pomiary ciemnych zliczeń Modelowanie i skanowanie qubitu Identyfikacja okien czasowych Pomiary widzialności Podsumowanie

6 Rozdział 1 Zagadnienia wstępne 1.1 Kryptografia symetryczna Jednym z rodzajów kryptografii któremu poświęcimy szczególną uwagę jest kryptografia symetryczna, w której do zaszyfrowania bądź zdeszyfrowania wiadomości wykorzystuje się tzw. klucz kryptograficzny. Klucz ten, będący przykładowo ciągiem liczb bądź znaków, musi być znany z całkowitą pewnością tylko i wyłącznie dwóm komunikującym się osobom. Jest to krytyczne dla bezpieczeństwa komunikacji, lecz trudne do zrealizowanie ze względu na możliwości podsłuchu w czasie przekazywania klucza. Dopiero od niedawna, do przekazywania (bądź tworzenia) wspólnego klucza próbuje się wykorzystywać metody oparte na prawach mechaniki kwantowej. Mają one tę przewagę, iż jakakolwiek próba podsłuchu wiąże się w nich z wprowadzeniem zaburzeń, możliwych do zauważenia przez osoby wymieniające klucz. Tym samym, jeśli osoby te takich zaburzeń nie zauważą, prawa fizyki gwarantują im, że w posiadanie klucza nie weszła osoba trzecia. Z tego powodu, kryptografia stała się interesującym zagadnieniem nie tylko dla samych kryptografów ale i dla fizyków, którzy tę nową dziedzinę nazwali kryptografią kwantową. Jako prosty przykład w pełni bezpiecznego prokotokołu ilustrującego ideę klucza, można tu podać tzw. szyfr z kluczem jednorazowym. Wyobraźmy sobie, że chcemy przesłać tajną wiadomość złożoną z liter alfabetu łacińskiego. Załóżmy też, że dysponujemy kluczem złożonym z liter tego samego alfabetu, o długości takiej jak długość wiadomości. Możemy wtedy zapisać zarówno wiadomość jak i klucz zamieniając poszczególne litery na liczby opisujące ich kolejność w alfabecie. Następnie liczby na tych samych pozycjach dodajemy modulo liczba znaków w alfabecie (dla alfabetu łacińskiego - 6), wynik zaś zapisujemy znów w formie litery otrzymując szyfrogram. Gdy chcemy odczytać wiadomość wystarczy w analogiczny sposób odjąć klucz od szyfrogramu. Przykładowe zastosowanie tego protokołu zostało przedstawione w tabeli poniżej: Wiadomość: T A J N A I N F O R M A C J A Klucz: G D A B W F Y V Z C B K W O Q Szyfrogram: A E K P X O M B O U O L Z Y R Tabela 1.1: Przykład kodowania szyfrem z kluczem jednorazowym. Na powyższym przykładzie widać, że problem bezpiecznej komunikacji rozwiązać może w zupełności procedura pozwalająca na szybkie generowanie wspólnych ciągów znaków. Procedura ta nazywana jest fachowo dystrybucją klucza kryptograficznego. 1. Kryptografia kwantowa, BB84 W kryptografii kwantowej do przeprowadzenia procedury dystrubucji klucza wykorzystuje się zbiór odpowiednio przygotowanych qubitów 1. Na potrzeby tego rozdziału możemy utożsamiać qubit 1 Pojęcie omówione dokładniej w dalszej części pracy.

7 1.3. CEL PRACY 3 z polaryzacją pojedynczego fotonu. Ta analogia w zupełności wystarczy do omówienia protokołu zaproponowanego w 1984 przez Benneta i Brassarda [], nazywanego od nazwisk twórców i daty opublikowania BB84. W protokole tym, Alicja wysyła losowo do Boba fotony spolaryzowane liniowo pod kątem 0, 90, 45 lub 135 stopni względem dowolnie wybranej płaszczyzny. Jednocześnie obydwoje umawiają się, że foton spolaryzowany pod kątem 0 oraz 45 oznacza liczbę 0, zaś w pozostałych dwóch przypadkach liczbę 1. Polaryzacje 0 i 90 będziemy nazywać bazą poziomą (P), zaś polaryzacje 45 i 135 bazą ukośną (U). Następnie, Bob mierzy stan otrzymanego fotonu, ustawiając polaryzator losowo pod kątem 0 lub 45 stopni, a za nim detektor. Ustawienie polaryzatora pod kątem 0 stopni pozwala mu na odróżnienie fotonów z bazy poziomej, gdyż foton spolaryzowany poziomo zawsze przejdzie przez polaryzator, zaś spolaryzowany pionowo zawsze zostanie zatrzymany. Pomiar ten nazywamy pomiarem w bazie poziomej. Analogicznie, ustawienie polaryzatora pod kątem 45 i późniejszą detekcję fotonu nazywamy pomiarem w bazie ukośnej. W kolejnym etapie protokołu Alicja ujawnia w której z dwóch baz wysyłała poszczególne fotony. Bob zaś uwzględnia tylko te wyniki, w których wykonywał pomiar w tej samej bazie, w której wysłała foton Alicja. W pozostałych przypadkach są one zupełnie przypadkowe gdyż foton wysłany w jednej bazie a zmierzony w drugiej, przejdzie przez polaryzator z prawdopodobieństwem 1, co uniemożliwia jednoznaczną identyfikację jego polaryzacji. Dla wszystkich fotonów w których bazy się zgadzają, zarówno Alicja jak i Bob zapisują odpowiadające im zera lub jedynki, tworząc w ten sposób wspólny klucz. Alicja wysyła: Baza wysłanego fotonu: P P U P U P P Pomiar w bazie: P U P P U P U Wynik pomiaru Boba: Zgodność baz? Wspólny ciąg liczb: Tabela 1.: Protokół BB84. Zauważmy, że jakakolwiek próba podsłuchu tj. wcześniejszego pomiaru wysyłanych fotonów zaburzyłaby ich polaryzację, co oznacza że w skorelowanym ciągu znaków pojawiłyby się błędy, a tym samym obecność podsłuchiwacza byłaby niezwłocznie wykryta. Zgodnie z tzw. no-cloning theorem [3] nie jest też możliwe aby Ewa ze stuprocentową dokładnością powieliła któryś z przesyłanych qubitów nie zaburzając przy tym ich stanu. Oznacza to, że dopóki współdzielony klucz jest dokładnie taki sam u Alicji i u Boba, możemy mieć pewność, że informacja o nim nie została przechwycona. Parametrem często rozważanym w analizie bezpieczeństwa jest QBER (ang. quantum bit error rate) określający procentową zawartość błędów (niezgodności) w kluczu. Niestety w rzeczywistości pojawiaja się one nie tylko z powodu podsłuchu, ale głównie z powodu niedoskonałości użytej aparatury. Czyni to analizę bezpieczeństwa dużo trudniejszą. 1.3 Cel pracy Celem pracy jest zbadanie układu mającego realizować jeden z protokołów kryptografii kwantowej, nazywany protokołem trójstanowym oraz odpowiedź na pytanie, czy możliwe jest doświadczalne przeprowadzenie procedury dystrybucji klucza. Chciałem też by praca ta była wartościową lekturą dla każdego, kto chce dowiedzieć się w jaki sposób teoretyczne modele protokołów realizuje się w laboratorium i na jakie problemy należy przy tego typu eksperymentach zwrócić uwagę. Zgodnie z ogólnie przyjętą konwencją, dwie osoby uczestniczące w procedurze dystrubucji klucza nazywane będą Alicją i Bobem, zaś potencjalny podsłuchiwacz Ewą.

8 Rozdział Zagadnienia teoretyczne.1 Qubit Dwustanowy układ kwantowy opisywany wektorem z dwuwymiarowej przestrzeni Hilberta nazywany jest qubitem. Używając notacji Diraca oraz wybierając w tej przestrzeni bazę ortonormalną stan taki można zapisać następująco: Ψ = a 0 + b 1 (.1) Kwadraty modułów liczb zespolonych stojących przed wektorami bazy równają się prawdopodobieństwom znalezienia układu w stanach odpowiednio 0 i 1. Ta interpretacja narzuca nam warunek unormowania a + b = 1. Definicję tę warto przedyskutować w przypadku gdy qubitem jest spolaryzowany foton. Jedną z możliwych ortogonalnych baz jest wtedy wspomniana w poprzednim rozdziale baza pozioma. Przy takim wyborze bazy moduły a oraz b oznaczają odpowiednio prawdopodobieństwo znalezienia fotonu spolaryzowanego poziomo lub pionowo. W formaliźmie mechaniki kwantowej, wstawienie polaryzatora skierowanego poziomo a za nim detektora, oznacza pomiar z którym stowarzyszony jest operator rzutowy na pierwszy wektor bazy ˆP = 0 0. Wynikiem tego pomiaru jest 1, gdy foton zostanie zarejestrowany, zaś 0 w przeciwnym przypadku. Gdybyśmy polaryzator umieścili pod kątem α, analogiczny operator rzutowy miałby postać ˆP α = α α gdzie α = cos(α) 0 + sin(α) 1.. Sfera Blocha Z uwagi na to, że fizyczne znaczenie ma jedynie względna faza między składowymi qubitu, możemy przyjąć że jego pierwsza składowa jest czysto rzeczywista. Warunek unormowania podpowiada nam wtedy wygodną parametryzację: Ψ = cos( θ ) 0 + eiφ sin( θ ) 1 (.) 0 - > 1 > 0 > θ z φ ψ > 0 > + 1 > Przy jej użyciu, każdy qubit utożsamić można z wektorem (nazywanym wektorem Blocha) wskazującym określony punkt na sferze jednostkowej, nazywanej w tym wy- 1 x padku sferą Blocha. Zarówno stan qubitu jak i współrzedne > wektora Blocha można jednoznacznie określić na podstawie dwóch kątów: θ oraz φ. Współrzędne tego wektora to: Rysunek.1: Sfera Blocha. s = (sinθcosφ, sinθcosφ, cosθ). Zmiana kąta θ odpowiada zmianie prawdopodobieństw znalezienia układu w stanach 0 i 1, zaś zmiana kąta φ odpowiada za względne przesunięcie fazowe między dwoma stanami 4 y

9 .3. PROTOKÓŁ TRÓJSTANOWY 5 bazowymi qubitu. Okazuje się również, że współrzędne wektora Blocha związane są bezpośrednio z rozkładem macierzy gęstości qubitu na macierze Pauliego [1]. Warto też zauważyć, że stany ortogonalne qubitu leżą na antypodach sfery Blocha..3 Protokół trójstanowy W zbudowanym układzie doświadczalnym generowane są trzy nieortogonalne stany qubitu tworzące na kole wielkim sfery Blocha trójkąt równoramienny 3, co w bazie { 0, 1 } możemy zapisać następująco: A = 0, B = , C = W protokole trójstanowym wynik pomiaru Boba nie identyfikuje jednoznacznie stanu qubitu jak to było w przypadku BB84, ale z całkowitą pewnością wykluczają jeden z trzech stanów. Operatory pomiaru są tu proporcjonalne do operatorów rzutowych na stany ortogonalne i mają postać: P Ā = 3 A A, P B = 3 B B oraz P C = 3 C C. Współczynnik 3 wynika z warunku sumowania się operatorów do jedności. W przeciwieństwie do BB84, w protokole tym nie ma kanonicznej metody pozwalającej zamienić korelacje między Alicją i Bobem na wspólny na ciąg znaków. Zaprezentuję tu jednak jeden ze sposobów który został przedstawiony w pracy [4]. Po wysłaniu qubitu, Alicja przesyła do Boba komunikat (za pomocą klasycznego kanału) w jakim stanie qubit nie został wysłany. W połowie przypadków informacja ta pokryje się z wynikiem pomiaru otrzymanego przez Boba. Te przypadki musimy odrzucić. W drugiej połowie przypadków Bob będzie w stanie jednoznacznie określić jaki qubit został do niego wysłany, gdyż z trzech możliwych stanów A, B lub C, jeden zostanie wykluczony przez pomiar, zaś drugi explicite przez Alicję. Gdy tak się stanie, Bob przesyła Alicji informację o tym, że ten qubit można wykorzystać do wygenerowania wspólnego znaku klucza. W tym celu obydwoje łączą stan qubitu wysłanego przez Alicję i wykluczonego przez nią, w parę, a następnie przypisują tej parze ruch po okręgu w określonym kierunku, zgodnie ze schematem na rysunku.. Jeśli ruch został wykonany zgodnie z kierunkiem ruchu wskazówek zegara (np. para AC), obydwoje zapisują cyfrę 1, w przeciwnym wypadku (np. para BC) obydwoje zapisują cyfrę 0. Schemat ten został przedstawiony w tabeli.1. A> B> C > Rysunek.: Schemat zamiany pary qutritów na jeden bit. Alicja wysyła: A A C B C A B C Bob mierzy: P Ā P C P B P Ā P Ā P C P Ā P B Alicja wyklucza: C C B C B B A B Można uwspólnić bit? OK - - OK OK OK - - Para Qutritów: AC - - AC AB CB - - Wspólny bit: Tabela.1: Protokół trójstanowy..4 Płytka światłodzieląca Załóżmy że na płytkę światłodzielącą padają dwie wiązki o zespolonych amplitudach a i b. Zespolone amplitudowe współczynniki odbicia od górnej i dolnej powierzchni płytki nazywamy odpowied- 3 Qubity przygotowane w tych stanach nazywane są często qutritami.

10 6 ROZDZIAŁ. ZAGADNIENIA TEORETYCZNE nio r 1 oraz r, zaś transmisji analogicznie t 1 i t. Wiązki wychodzące oznaczamy jako c i d. Wszystkie dotychczas wymienione oznaczenia zostały pokazane na rysunku.3. Związek pomiędzy wiązkami padającymi i wychodzącymi możemy teraz zapisać w następujący sposób: ( ) ( ) ( ) c r1 t = a (.3) d t 1 r b Aby płytka dzieliła natężenia wiązek w równym stosunku musi zachodzić: t 1 = t = r 1 = r = 1. (.4) W dodatku macierz przekształcenia opisującego działanie płytki musi być unitarna, aby spełniona została zasada zachowania energii. Warunek ten prowadzi do równań: r 1 t 1 + t r = t 1 r 1 + r t = 0 (.5) a b 1 50:50 r a+t b t a+r b 1 c d Rysunek.3: Płytka światłodzieląca - oznaczenia wiązek. Są one spełnione gdy przyjmiemy przykładowo r = r 1. Minus ten okaże się bardzo ważny w dalszych rozważaniach. W kwantowym opisie działania płytki światłodzielącej rozumowanie jest podobne, rolę amplitud wiązek przejmują tam jednak amplitudy prawdopodobieństwa znalezienia fotonu w poszczególnych ramionach [1]..5 Interferometr Macha-Zehndera Interferometr Macha-Zehndera składa sie z dwóch luster oraz z dwóch płytek światłodzielących ustawionych zgodnie ze schematem przedstawiony na rysunku.4. E Płytka 1 E e iφ 50:50 50:50 E E e iφ E E (1- e iφ ) Płytka E (1+e iφ ) E g E d Rysunek.4: Interferometr Macha-Zehndera. Na rysunku tym zaznaczono również amplitudy wiązek na wszystkich etapach ich biegu. Uwzględniono też przesunięcie fazowe występujące w ogólności w wyniku różnicy dróg optycznych dwóch wiązek. Dzięki rozważaniom przeprowadzonym w poprzednim podrozdziale, znak minus pojawiający się w nawiasie wyrażenia opisującego jedną z końcowych amplitud nie powinien już zaskakiwać. Natężenia wychodzących wiązek policzymy mnożąc amplitudy E g, E d przez ich sprzężenia zespolone. Otrzymujemy w wyniku: I g = E (1 cos φ) (.6) I d = E (1 + cos φ) (.7) Przesunięcie fazowe między wiązkami padającymi na drugą płytkę można więc mierzyć badając natężenia końcowych wiązek I g i I d. Jest to fundamentalna metoda wykorzystywana przez Boba do detekcji qubitów w protokole trójstanowym.

11 Rozdział 3 Fizyczna realizacja qubitu W przeprowadzonym doświadczeniu qubity realizowane są przy użyciu metody time-bin encoding. W metodzie tej, jednofotonowy impuls światła pada na interferometr Macha-Zehndera o ramionach nierównej długości jak zostało to przedstawione na rysunku 3.1a. W przypadku gdy obydwie płytki światłodzielące dzielą wiązkę w stosunku 1:1, po przejściu przez interferometr amplituda prawdopodobieństwa znalezienia fotonu podzieli się po równo na część która odpowiada znalezieniu fotonu we wcześniejszym oknie czasowym i na część która odpowiada znalezieniu fotonu w późniejszym oknie czasowym. W języku opisywanego wcześniej formalizmu stany te będziemy nazywali s (detekcja w oknie wcześniejszy) oraz l (detekcja w oknie późniejszym). Stan qubitu który wytworzymy w takiej sytuacji to Ψ = 1 ( s + l ). Gdy jedna z płytek światłodzielących dzieli wiązkę w nierównym stosunku, amplitudy prawdopodobieństwa znalezienia fotonu w poszczególnych oknach przestaną być równe, a ich stosunek będzie równy amplitudowemu stosunkowi podziału wiązek na płytce. Zmieniając ten stosunek przesuwamy wektor Blocha odpowiadający stanowi wyjściowemu qubitu po południku sfery Blocha. Ruch wektora Blocha po równoleżniku umożliwia nam z kolei wstawienie w jedno z ramion interferometu modulatora fazy. Ostatecznie, możemy otrzymać na wyjściu dowolny stan qubitu BS BS BS e iφ BS e iφ (a) Stan końcowy Ψ = 1 s + 1 l (b) Stan końcowy Ψ = 1 s + eiφ 3 l Rysunek 3.1: Ilustracja metody time-bin encoding. Na rysunku 3.1b przedstawiono sytuację w której pierwsza płytka światłodzieląca dzieli wiązkę w stosunku natężeń 1:3 co skutkuje tym, że stosunek prawdopodobieństw detekcji fotonu odpowiednio w oknie wcześniejszym i późniejszym również wynosi 1:3. Dodatkowo w jednym z ramion interferometru umieszczono modulator fazy wprowadzający przesunięcie fazowe φ. Tym samym wytworzony stan qubitu to Ψ = 1 s + eiφ 3 l. Metoda time-bin encoding interpretowana jako rozdzielanie pojedynczego impulsu na wiele czasowych okien, oprócz kodowania qubitu znalazła też zastosowanie w detektorach czułych na liczbę fotonów (ang. photon-number resolved detection) [8]. 7

12 8 ROZDZIAŁ 3. FIZYCZNA REALIZACJA QUBITU 3.1 Laser jako źródło pojedynczych fotonów Należy pamiętać, że jeśli źródłem impulsów z których wytwarzamy qubity jest osłabione światło laserowe (jak w przypadku układu badanego w tej pracy), to rozkład liczby fotonów w pojedynczym impulsie zadany jest rozkładem Poissona [1] tj: µ µn P (n) = e n! (3.1) Gdzie P (n) jest prawdopodobieństwem, że w impulsie znajduje się n fotonów, zaś µ jest średnią liczbą fotonów. Impulsy takie nazywa się stanami koherentymi (ang. coherent states). Parametrem, który zmieniamy osłabiając taki impuls jest średnia liczba fotonów µ. Oznacza to, że niezależnie od tego jak osłabimy nasze źródło, nigdy nie jesteśmy w stanie otrzymać impulsów które zawsze zawierać będą dokładnie jeden foton. Procedurą badającą jakość jednofotonowych impulsów może być przykładowo pomiar koincydencji w układzie którego schemat został przedstawiony na rysunku 3.. Detektor Detektor 1 & Rysunek 3.: Układ badający jakość jednofotonowego źródła. Gdyby wszystkie impulsy zawierały dokładnie jeden foton, prawdobodobieństwo koincydencji zliczeń w obydwu detektorach wynosiłoby zero. Gdy jednak na pierwszą płytkę światłodzielącą padnie impuls zawierający dwa fotony to prawdopobobieństwo koincydencji wynosi już 1 i tym samym ujawnia się niedoskonałość naszego źródła. Przedstawiony tu układ nazywa się w literaturze układem Hanbury Brown-Twissa, a wprowadzając czasowe opóźnienie między okna detekcji w poszczególnych detektorach jesteśmy w stanie za jego pomocą zmierzyć funkcję autokorelacji drugiego rzędu g (τ), której dokładny opis znajduje się w [1]. Średnia liczba fotonów w impulsie nie powinna być zbyt mała, gdyż wtedy większość impulsów nie będzie zawierać ani jednego fotonu, a w związku z tym znaczącą rolę zaczną odgrywać ciemne zliczenia. Zbyt duże µ mogłoby z kolei umożliwić tzw. photon-number splitting attack opisany w następnym podrozdziale. Przy dużych częstotliwościach detekcji duża wartość µ może też spowodować, że część fotonów nie zostanie wykryta z powodu martwego czasu detektora. 3. Photon-number splitting attack W analizie bezpieczeństwa protokołów zawsze zakłada się scenariusz najgorszy. Pomimo, że dostępne obecnie kanały przesyłania qubitów są stratne (np. światłowody), teoretycznie podsłuchiwacz dysponować może kanałem bezstratnym. Jeśli w dodatku będzie on mógł w jakiś sposób przejąć pojedynczy qubit (np. przy wykorzystaniu pamięci kwantowej), możliwy jest następujący atak. Niech przepustowość kanału wynosi 0%, tzn. tylko jeden z pięciu impulsów jednofotonowych wysłanych przez Alicję będzie miał szansę być zarejestrowany przez Boba. W dodatku niech jeden z tych impulsów zawiera dwa fotony, jak pokazano na rysunku 3.3. Podsłuchiwacz zamienia teraz kanał stratny na bezstratny, impulsy jednofotonowe eliminuje, a z impulsu dwufotonowego jeden foton zostawia sobie a jeden przesyła do Boba (rysunek 3.4).

13 3.. PHOTON-NUMBER SPLITTING ATTACK 9 Rysunek 3.3: Ilustracja photon-number splitting attack. Impulsy wysłane przez Alicję. Rysunek 3.4: Ilustracja photon-number splitting attack. Impulsy po ingerencji podsłuchiwacza. Następnie w przypadku BB84 czeka na procedurę ujawnienia baz i wykonuje pomiar na zachowanym fotonie. W ten sposób Ewa uzyskuje taką samą informację o kluczu co Bob, jednocześnie nie ujawniając swojej obecności, gdyż do Boba nadal dociera co piąty impuls, tak samo jak w przypadku stratnego kanału. Zauważmy, że gdyby Alicja znała statystykę fotonów w wysyłanych impulsach, a Bob mógł w jakiś sposób ją zmierzyć, to obecność podsłuchiwacza ujawniła by się w niepokojąco dużej (tj. niezgodnej ze statystyką wejściową) liczbie zdarzeń jednofotonowych i niepokojąco małej liczbie zdarzeń dwufotonowych. W dużym uproszczeniu na tym spostrzeżeniu opierają się strategie wykrywające atak typu photon-number splitting attack, które dokładnie zostały omówione w pracach [5] oraz [6]. Co ciekawe, dzięki zastosowaniu tych metod, wydajność bezpiecznego przesyłania klucza jest już bardzo bliska tej osiągalnej dla idealnych źródeł jednofotonowych [6].

14 Rozdział 4 Fizyczna realizacja protokołu trójstanowego Wiedząc już w jaki sposób wytworzyć stany qubitu używane w protokole trójstanowym, możemy opisać w jaki sposób zrealizować pomiary odpowiadające operatorom P Ā, P B, P C. Wyobraźmy sobie, że qubity wysyłane przez Alicję, są przez Boba kierowane do interferometru Macha-Zehndera. Jest on przygotowany w ten sposób, że pierwsza płytka światłodzieląca dzieli wiązki w takim stosunku aby amplitudy prawdopodobieństwa dwóch części qubitu zostały wyrównane. Dodatkowo, różnica długości ramion interferometru dobrana jest tak, aby dwie cześci qubitu interferowały ze sobą na drugiej płytce światłodzielącej. Jeśli podzielimy teraz czas detekcji fotonu na trzy przedziały, na podstawie zarejestrowanych zliczeń możemy z całkowitą pewnością stwierdzić w jakim stanie nie był on przygotowany. Dokładny opis tej procedury został przedstawiony poniżej: A > Okna czasowe 1 3 B > Okna czasowe Detektor Detektor 1 Detektor Detektor (a) Realizacja pomiaru P Ā (b) Realizacja pomiaru P B Rysunek 4.1: Ilustracja przeprowadzanych przez Boba pomiarów. Jeśli qubit przygotowano w stanie A nie zawiera on w ogóle składowej l. W zwiąku z tym detekcja fotonu w oknie pierwszym któregokolwiek z detektorów oznaczać będzie, że qubit z pewnością nie był przygotowany w stanie A. Jeśli qubit przygotowano w stanie B, w drugim oknie czasowym nastąpi interferencja obydwu części qubitu. Przy starannym wyjustowaniu interferometru przed rozpoczęciem protokołu, jesteśmy w stanie doprowadzić do sytuacji, w której w detektorze pojawi się minimum interferencyjne. Wtedy detekcja fotonu w drugim oknie detektora drugiego oznaczać będzie, że qubit z pewnością nie był przygotowany w stanie B Jeśli qubit przygotowano w stanie C, tj. jedna z jego części będzie przesunięta w fazie o π wtedy interferencja destruktywna zarejestrowana zostanie na detektorze 1. Detekcja fotonu 10

15 4.1. BEZPIECZEŃSTWO PROTOKOŁU TRÓJSTANOWEGO 11 w oknie drugim detektora pierwszego oznaczać więc będzie, że qubit nie był przygotowany w stanie C. Schemat pierwszych dwóch sytuacji został przedstawiony na rysunku 4.1 (sytuacja trzecia różni się od drugiej jedynie położeniem minimum i maksimum interferencyjnego). Na koniec tego rozdziału zauważmy, że detekcja fotonu w oknie trzecim któregokolwiek z detektorów, nie daje nam żadnej informacji o tym jaki z qubitów mógł zostać wysłany i w związku z tym tę część qubitów dla których zdarzyła się taka sytuacja, musimy odrzucić przy dalszej destylacji klucza. 4.1 Bezpieczeństwo protokołu trójstanowego Okazuje się, że kluczowym parametrem mającym wpływ na bezpieczeństwo i możliwość przeprowadzenia kwantowej dystrybucji klucza przy użyciu protokołu trójstanowego jest widzialność końcowego interferometru za pomocą którego realizujemy pomiary opisane w poprzednim podrozdziale [9]. Widzialność ta zdefiniowana jest jako: V = I max I min I max + I min (4.1) gdzie I max oraz I min oznaczają natężenie światła (lub liczbę zliczeń fotonów) odpowiednio w minimum interferencyjnym i w maksimum interferencyjnym. W przypadku idealnie interferujących wiązek lub impulsów wynosi ona 100%. Niestety w rzeczywistości, parametr ten ulega znacznemu pogorszeniu gdyż interferujące ze sobą impulsy nie są w idealnie tych samych modach. Skutkuje to pogorszeniem efektywności bezpiecznej komunikacji, a w skrajnym wypadku zupełnie ją wyklucza. Z tego też względu ostatnim pomiarem jaki przeprowadzono był pomiar widzialności końcowego interferometru. 4. Interferencja dwóch różnych modów monochromatycznego światła Załóżmy, że na płytkę światłodzielącą 50:50, padają dwa różne, znormalizowane mody światła przesunięte w fazie o φ. Niech zależność natężenia pola elektrycznego od czasu w punkcie padania na płytkę będzie dana dla pierwszego modu funkcją u(t), zaś dla drugiego modu funkcją v(t)e iφ. Warunek znormalizowania można teraz zapisać jako: u(t) dt = v(t) dt = 1 (4.) Korzystając z wyznaczonej w rozdziale drugim macierzy działania płytki, możemy zapisać postać modów wyjściowych w górnym i dolnym ramieniu, co zostało pokazane na rysunku 4.. u(t) 1 1 (u(t)+v(t) ) e iφ 1 v(t) e iφ 50:50 1 (u(t)-v(t) ) e iφ Rysunek 4.: Interferencja dwóch różnych modów na płytce światłodzielącej. 1 Czynniki są niezbędne aby ostatecznie nadać amplitudom pola elektrycznego interpretację amplitud prawdopodobieństwa znalezienia fotonu odpowiednio w górnym, bądź dolnym ramieniu.

16 1 ROZDZIAŁ 4. FIZYCZNA REALIZACJA PROTOKOŁU TRÓJSTANOWEGO Aby otrzymać natężenie pola musimy zcałkować po czasie kwadrat modułu wyrażeń opisujących amplitudy. Amplitudy modów w różnych ramionach różnią się jedynie znakiem drugiego składnika sumy. Będziemy więc zapisywać je w skróconej formie 1 (u(t) ± eiφ v(t)) gdzie znak plus dotyczy modu w górnym ramieniu, zaś znak minus, modu w dolnym ramieniu. Natężenie poszczególnych modów wynosi: I 1, = 1 (u(t) ± eiφ v(t) dt (4.3) Rozpisując jawnie moduł i korzystając z tożsamości dla liczb zespolonych z + z = Re(z), możemy zapisać: 1 (u(t) ± eiφ v(t) dt = 1 4 ( u(t) dt + v(t) dt ± Re[e iφ Przywołując warunek normalizacji modów, dochodzimy do równania: Całkę przekrycia modów ( I 1, = 1 ( 1 ± Re e iφ ) u (t)v(t)dt] (4.4) u (t)v(t)dt) ) (4.5) u (t)v(t)dt oznaczmy jako V. W ogólności może być ona liczbą zespoloną postaci V e iφ0. Wtedy ostateczne wyrażenie na natężenie pola w ramionach ma postać: I 1, = 1 ( ) 1 ± V cos(φ φ 0 ) W każdym z ramion maksymalne natężenie pola to 1+ V, zaś minimalne to 1 V. Wstawiając taką postać prążków do równania 4.1 widzimy, iż V jest zdefiniowaną przez nas w poprzednim podrozdziale widzialnością. W kwantowym podejściu, otrzymane wyrażenia na natężenia pól po interferencji, równają się prawdopodobieństwom znalezienia fotonu odpowiednio w górnym, bądź dolnym ramieniu. Zgodnie z intuicją, w idealnym przypadku gdy impulsy interferujące na płytce są w tym samym znormalizowanym modzie v(t), całka przekrycia V wynosi jeden, a głębokość modulacji prążków jest maksymalna. (4.6)

17 Rozdział 5 Układ doświadczalny Układ na którym wykonano eksperyment można podzielić na dwie części tj. część nadawcy i część odbiorcy. Są one połączone ze sobą kilkudziesięciumetrowym włóknem światłowodowym symulującym wzajemne oddalenie się dwóch osób dystrybuujących klucz. Wszystkie elementy optyczne w układzie wykonane są w technice światłowodowej przy użyciu włókien zachowujących polaryzację (PM). Wyjątek stanowi światłowód łączący Alicję z Bobem który wykonany jest z włókna niezachowującego polaryzacji tj. takiego jakie stosuje się w telekomunikacji najpowszechniej. Qubity w eksperymencie nie są tworzone z jednofotonowych impulsów jak było to opisywane w poprzednich rozdziałach, ale niejako wycinane z lasera pracy ciągłej za pomocą odpowiednich modulatorów, tak aby prawdopodobieństwa detekcji fotonów w poszczególnych oknach odpowiadały pożądanym stanom qubitu. Metoda ta jest analogiczna do opisanej w podrozdziale Budowa części Alicji Źródłem światła w układzie jest półprzewodnikowy laser pracy ciągłej, emitujący światło o długości 1550 nm. Jest to standardowa długość fali używana w telekomunikacji co teoretycznie umożliwiałoby późniejsze wykorzystanie do podobnych eksperymentów istniejących linii światłowodowych. Następnie wiązka przechodzi przez izolator optyczny, potrzebny dla zapewnienia stabilności pracy lasera. Potem światło albo osłabiane jest przez atenuator optyczny do niezbędnych w eksperymencie natężeń, albo przechodzi bezpośrednio dalej, co z kolei przydaje się do justowania elementów układu. Kolejna część układu odpowiada za odpowiednie wyprofilowanie qubitu. Składają się na nią Laser Izolator Przełącznik? Coupler Modulatory amplitudy e iφ Kontroler polaryzacji Modulator fazy WDM e iφ do odbiorcy Atenuator Laser synchronizujący Rysunek 5.1: Schemat układu doświadczalnego. Część Alicji. dwa modulatory amplitudy i jeden modulator fazy. Zgodnie z nazwą pozwalają one na sterowanie amplitudą i opóźnieniem fazowym światła za pomocą sygnałów elektrycznych o określonym napięciu. Ze względu na to, że ich działanie możliwe jest tylko przy odpowiednio dobranej polaryzacji światła, modulatory poprzedzone są kontrolerem polaryzacji. Odpowiednio przygotowany qubit jest za pomocą urządzenia WDM (ang. wavelength division multiplexing) wprowadzany do wspólnego światłowodu wraz z impulsem lasera synchronizującego 13

18 14 ROZDZIAŁ 5. UKŁAD DOŚWIADCZALNY o długości światła 1300 nm. Impuls ten propaguje się w światłowodzie przed qubitem, sygnalizując jego nadejście. Następnie zarówno impuls synchronizujący jak i qubit wysyłane są do odbiorcy za pomocą światłowodu łączącego obydwie części układu. Na schemacie przedstawiającym część układu po stronie Alicji, dla zachowania przejrzystości pominięto część elektroniczną. Składają się na nią trzy generatory sygnałów cyfrowych ( ang. Pulse Pattern Generator) niezbędne do wytwarzania przebiegów napięciowych sterujących modulatorami, oraz czwarty niezbędny do generowania impulsów lasera synchronizującego. Sygnały z generatorów do sterowania modulatorami przechodzą przez specjalnie skonstruowane wzmacniacze przystosowane do wzmacniania bardzo krótkich impulsów rzędu setek pikosekund. Wszystkie generatory synchronizowane są za pomocą zewnętrznego zegara, będącego niejako sercem cześci elektroniczej układu. Częstotliwość z jaką generowane są qubity poprzedzone impulsami synchronizującymi wynosi MHz. 5. Budowa części Boba Pierwszym elementem układu Boba jest kolejne urządzenie WDM rozdzielające impuls synchronizujący od qubitu. Impuls synchronizujący jest przetwarzany na sygnał elektryczny przez specjalny układ elektroniczny nazwany na schemacie układu skrzynką trigerującą. Impuls ten jest wykorzystywany do bramkowania detektorów pojedynczych fotonów. Qubit po odfiltrowaniu częstości lasera synchronizującego, przechodzi przez kontroler polaryzacji a następnie wpuszczany jest do sprzęgacza światłowodowego rozdzielającego polaryzację (PBS). Ostatecznie światło o wybranej polaryzacji kierowane jest do interferometru Macha-Zehndera o ramionach różnej długości, w którym pierwszy sprzęgacz światłodzielący (VBS) posiada możliwość regulacji stosunku podziału, zaś drugi (BS) dzieli wiązkę w stosunku 1:1. e iφ WDM e iφ Kontroler polaryzacji Filtr PBS?? VBS BS APD Skrzynka trigerująca TTL1 TTL PC Picoharp Rysunek 5.: Schemat układu doświadczalnego. Część Boba. Czarnymi liniami oznaczono światłowody, zaś niebieskimi i czerwonymi przewody elektryczne. Odpowiedzialne za detekcję i zbieranie danych elementy układu to dwa detektory pojedynczych fotonów firmy ID Quantique umieszczone na końcu ramion interferometru (APD) oraz urządzenie Picoharp 300 (Picoharp) pozwalające na czasowe rozdzielenie rejestrowanych zliczeń. Każde zliczenie jest w nim opisywane za pomocą 3-bitowej zmiennej, która w czasie rzeczywistym przekazywana jest do komputera (PC) za pośrednictwem interfejsu USB. Do obróbki otrzymanych danych oraz utworzenia histogramów wykorzystano specjalnie napisany w tym celu program komputerowy. W końcowym etapie pracy służył on również do automatyzacji pomiaru widzialności.

19 Rozdział 6 Wyniki pomiarów 6.1 Pomiary ciemnych zliczeń Pierwszym zadaniem doświadczalnym był pomiar ciemnych zliczeń, które w sposób nieunikniony występują przy tego typu eksperymentach. Szczególnie interesowało nas, jak zmienia się liczba ciemnych zliczeń w czasie otwarcia okna, gdyż w bardzo dobry sposób odpowiada ona czułości detektora. Wykresy na rysunku 6.1 przedstawiają trwające pięć sekund pomiary zliczeń dla najkrótszego i najdłuższego okna detekcji L ic z b a z lic z e n , 5 0,5 0 0,7 5 1,0 0 1, 5 1,5 0 C z a s d e te k c ji[n s ] C z a s d e te k c ji[n s ] (a) Ciemne zliczenia dla najkrótszego czasu otwarcia detektora. (b) Ciemne zliczenia dla najdłuższego czasu otwarcia detektora. Rysunek 6.1: Detekcja ciemnych zliczeń. Okazuje się, że czułość detektora zależy od tego w jakim czasie od jego otwarcia chcemy zarejestrować zliczenie. Szczególnie ujawnia się to przy długich oknach detekcji. Wynika z tego, iż najwierniejszy obraz impulsu światła uzyskamy skanując go za pomocą najkrótszego okna detekcji. Wtedy zmiany czułości detektora najmniej wpłyną na jego kształt. 6. Modelowanie i skanowanie qubitu Kolejnym zadaniem było utworzenie qubitu w stanie o stosunku α β, odpowiadającemu stanom B oraz C, za pomocą odpowiednio sterowanych modulatorów amplitudy. Szczególnie ważnymi parametrami był stosunek zliczeń rejestrowanych podczas detekcji dwóch składowych impulsów qubitu oraz odległość czasowa między nimi. Nie chcąc rezygnować z najwierniejszego odwzorowania 15

20 16 ROZDZIAŁ 6. WYNIKI POMIARÓW impulsów jakie zapewnia krótkie okno detekcji, należało wykonać procedurę, którą można by nazwać skanowaniem qubitu Liczba zliczen S > 1,6 ns L > 1,5 13,0 13,5 14,0 14,5 15,0 15,5 16,0 16,5 Ustawienie czasowe okna [ns] Rysunek 6.: Profil qubitu wraz z całkowitymi liczbami zliczeń w poszczególnych pikach oraz odległością czasową między jego składowymi. Polega ona na tym, że najkrótsze okno detekcji przesuwamy względem chwili otwarcia detektora co 0,1 ns, a w dodatku dla każdej jego pozycji sumujemy liczbę zliczeń w oknie. W ten sposób krok po kroku odtwarzamy rzeczywisty profil impulsu. Procedurę tę powtarzano zmieniając napięcia podawane na modulatory, tak aby stosunek zliczeń w dwóch częściach qubitu wynosił 1:3. Następnie zaś, zadbano o to, aby odstęp czasowy między składowymi qubitu wynosił 1,6 ns co odpowiada różnicy w czasie propagacji impulsów w końcowym interferometrze detekcyjnym. Otrzymany wynik przedstawia wykres na rysunku 6.. Zaznaczono na nim punkty pomiarowe wraz dopasowanymi do impulsów funkcjami Gaussa. Uzyskany stosunek zliczeń wynosił 1:,96 zaś odległość czasowa między dwoma składowymi qubitu zgodnie z założeniami wynosiła 1,6 ns. 6.3 Identyfikacja okien czasowych Po wytworzeniu odpowiednio przygotowanego qubitu, skalibrowano część układu po stronie odbiorcy, tak aby możliwe stało się zidentyfikowanie poszczególnych okien czasowych. Wykres na rysunku 6.3 świadczy o tym, że kąt φ parametryzujący qubit ma wartość różną od 0 i π gdyż w środkowych oknach detektorów nie obserwujemy odpowiednio wyraźnego minimum oraz maksimum ( lub vice versa ). Poza tą drobną różnicą, otrzymano sytuację opisaną teoretycznie w rozdziale czwartym. Aby otrzymać tak klarowny obraz okien czasowych, należało każdorazowo po rozpoczęciu pracy z układem zsynchronizować pracę generatorów impulsowych z detektorami pojedynczych fotonów, tak aby ich okna detekcji otwierały się dokładnie w czasie przybywania impulsów.

21 6.4. POMIARY WIDZIALNOŚCI Liczba zliczeń Detektor 1 Detektor Czas detekcji [ns] Rysunek 6.3: Podział na okna czasowe w interferometrze Boba z zanaczeniem zliczeń od poszczególnych detektorów. 6.4 Pomiary widzialności Ostatnią częścią pracy było zbadanie widzialności interferometru Boba. W tym celu mierzono liczbę zliczeń w środkowych oknach detektorów w zależności od napięcia na modulatorze fazy. Dla każdego punktu pomiarowego zliczenia zbierano jedną sekundę. Przyjęto, że szerokość czasowa okien wynosi dwie nanosekundy. Założono również, iż modulator fazy wykorzystuje do swojego działania efekt Pockelsa, a tym samym wprowadzana różnica faz zależy liniowo od napięcia na modulatorze. Następnie do otrzymanych wyników dopasowywano parę funkcji, zgodnych z modelem zaproponowanym w rozdziale czwartym: I 1, (U) = I 1, 0 [ 1 + V cos ( A(U + φ 1, 0 ))] (6.1) gdzie: I 1, jest liczbą zliczeń w górnym bądź dolnym ramieniu interferometru, zależnie od wybranego znaku, I 1, 0 to czynniki uwzględniające różne wydajności detekcji używanych detektorów, V jest szukaną widzialnością, A wyraża zależność między przesunięciem fazowym a przyłożonym napięciem U, zaś φ 1, 0 to stałe uwzględniające przesunięcie prążków w fazie. Podczas dopasowania zarówno V, jak i A uznano za parametry wspólne dla obydwu funkcji. Ciemne zliczenia w interesującym nas dwunanosekundowym oknie nie przekraczały kilkunastu, w związku z czym zostały pominięte w dalszej analizie. Przy przeprowadzaniu pomiarów spotkano się z dwoma problemami. Często zdarzało się, iż w danej serii pomiarów nie można było przejść przez obydwa ekstrema, co w konsekwencji pogarszało jakość dopasowań. Innymi słowy zakres przesunięcia fazowego którym dysponowaliśmy był na tyle mały, że przejście przez minimum i maksimum zależało od początkowego ustawienia interferometru. Przykładowa seria pomiarów z której nie jesteśmy w stanie wyznaczyć ekstremów bezpośrednio została przedstawiona na rysunku 6.4. Widzialność wyznaczona z dopasowania wynosiła w tej serii 77, 8 ± 0, 3%. Pomiędzy poszczególnymi seriami pomiarowymi, których wykonanie trwało około 10 min, zmieniała się nieznacznie całkowita liczba zliczeń w obydwu detektorach, co uniemożliwiało porównywanie ze sobą wyników z różnych serii. Przyczyn tego zjawiska można szukać w minimalnych wahaniach napięcia stanowiącego poziom odniesienia dla modulatorów amplitudy.

22 18 ROZDZIAŁ 6. WYNIKI POMIARÓW Z lic z e n ia : D e te k to r Z lic z e n ia : D e te k to r D o p a s o w a n ie D o p a s o w a n ie L ic z b a z lic z e n ,0 0,5 1,0 1,5,0,5 3,0 3,5 4,0 4,5 N a p ie c ie n a m o d u la to rz e fa z y [V ] Rysunek 6.4: Zakres przesunięcia fazowego uniemożliwiający bezpośrednie wyznaczenie ekstremów. Początkowym planem było zoptymalizowanie widzialności, poprzez zmianę stosunku podziału wiązek regulowanego sprzęgacza światłowodowego VBS. W tym celu wykonano około 10 pomiarów dla każdego z ustawień VBS, zaś do najbardziej obiecujących wyników dopasowano funkcje i odczytano parametr V. Niestety w czasie pracy okazało się, że zmiana stosunku podziału impulsów nie wpływa na tyle znacząco na wyniki żeby za jej pomocą można było zmaksymalizować widzialność. Z wykonanych dopasowań wybrano jednak najlepszy wynik uznając go za wartość bliską maksymalnej możliwej do osiągnięcia w badanym układzie. Wynosiła ona: V max = 91, 4 ± 0, % (6.) Za niepewność wyznaczonej widzialności przyjęto wartość podaną przez program dopasowujący. Na rysunku 6.5 przedstawiono punkty pomiarowe wraz z dopasowaniem dla serii pomiarowej w której została osiągnięta najlepsza widzialność Z lic z e n ia : D e te k to r 1 Z lic z e n ia : D e te k to r D o p a s o w a n ie D o p a s o w a n ie L ic z b a z lic z e n ,0 0,5 1,0 1,5,0,5 3,0 3,5 4,0 4,5 N a p ie c ie n a m o d u la to rz e fa z y [V ] Rysunek 6.5: Seria pomiarowa w której uzyskano najwyższą wartość widzialność.

23 6.5. PODSUMOWANIE Podsumowanie Za pomocą metod opisanych w pracy wygenerowano szereg qubitów w określonym stanie, a następnie wykonano pomiary mające na celu wyznaczenie widzialności końcowego interferometru detekcyjnego. Zgodnie z obliczeniami numerycznymi wykonanymi w pracy [9], otrzymana wartość widzialności w całym zakresie niepewności nie wyklucza bezpiecznej dystrybucji klucza przy użyciu protokołu trójstanowego. Wynik ten można więc uznać za zadowalający. Pełne przeprowadzenie protokołu wymagałoby jednak ogromnego wysiłku dotyczącego szczególnie strony technicznej eksperymentu. Na początku należałoby zrezygnować z uniwersalnych generatorów impulsowych, których synchronizacja jest bardzo czasochłonna na rzecz specjalnie zaprojektowanych, zintegrowanych układów elektronicznych. Następnie należałoby napisać złożony program komputerowy, który nie tylko służyłby do zbierania wyników pomiarów ale też wydestylowałby z nich klucz. Rozwiązanie problemu bezpiecznej komunikacji jest bardzo pracochłonne niezależnie od tego jaki protokół wybierzemy. Pod względem trudności realizacji, protokół trójstanowy nie ma jednak żadnej wyraźnej przewagi nad pozostałymi protokołami kryptografii kwantowej, a co za tym idzie szanse na komercyjne zastosowanie układów które go realizują są bardzo małe.

24 Bibliografia [1] M. Fox Quantum Optics - An Introduction, Oxford master series in physics 006 [] C.H.Bennet i G.Brassard Proceeding IEEE Int.Conf. on Computers Systems and Signal Processing, Bangalore, India (IEEE, Newm York), pages , 1984 [3] W.K.Wootters i W.H.Zurek A single quantum cannot be cloned. Nature 99:80 (198). [4] S.J.D.Phoenix et al. Three-state quantum cryptography, Journal of modern optics 47, 507 (000) [5] W.Mauerer i C.Silberhorn, Phys. Rev. A 75, (R) (007). [6] W.-Y. Hwang. Phys. Rev. Lett. 91, (003). [7] M.Karpiński Inżynieria korelacji kwantowych w układach optycznych., Praca Doktorska, 01 [8] M. J. Fitch, B. C. Jacobs, T. B. Pittman, J. D. Franson, Phys. Rev. A 68, (003) [9] W.Oleszkiewicz Bezpieczeństwo kryptografii kwantowej dla protokołów niekompletnych tomograficznie, Praca Licencjacka, 01 0

Kryptografia kwantowa. Marta Michalska

Kryptografia kwantowa. Marta Michalska Kryptografia kwantowa Marta Michalska Główne postacie Ewa podsłuchiwacz Alicja nadawca informacji Bob odbiorca informacji Alicja przesyła do Boba informacje kanałem, który jest narażony na podsłuch. Ewa

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 24, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 24, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek odstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 4, 5.05.0 wykład: pokazy: ćwiczenia: Michał Karpiński Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Wykład 3 - przypomnienie argumenty

Bardziej szczegółowo

Zjawisko interferencji fal

Zjawisko interferencji fal Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natężenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich

Bardziej szczegółowo

ZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL

ZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL ZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL X L Rys. 1 Schemat układu doświadczalnego. Fala elektromagnetyczna (światło, mikrofale) po przejściu przez dwie blisko położone (odległe o d) szczeliny

Bardziej szczegółowo

PRAWO OHMA DLA PRĄDU PRZEMIENNEGO

PRAWO OHMA DLA PRĄDU PRZEMIENNEGO ĆWICZENIE 53 PRAWO OHMA DLA PRĄDU PRZEMIENNEGO Cel ćwiczenia: wyznaczenie wartości indukcyjności cewek i pojemności kondensatorów przy wykorzystaniu prawa Ohma dla prądu przemiennego; sprawdzenie prawa

Bardziej szczegółowo

bity kwantowe zastosowania stanów splątanych

bity kwantowe zastosowania stanów splątanych bity kwantowe zastosowania stanów splątanych Jacek Matulewski Karolina Słowik Jarosław Zaremba Jacek Jurkowski MECHANIKA KWANTOWA DLA NIEFIZYKÓW Bit kwantowy zawiera więcej informacji niż bit klasyczny

Bardziej szczegółowo

Zjawisko interferencji fal

Zjawisko interferencji fal Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natężenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich

Bardziej szczegółowo

bity kwantowe zastosowania stanów splątanych

bity kwantowe zastosowania stanów splątanych bity kwantowe zastosowania stanów splątanych Jacek Matulewski Karolina Słowik Jarosław Zaremba Jacek Jurkowski MECHANIKA KWANTOWA DLA NIEFIZYKÓW Bit jest jednostką informacji tzn. jest "najmniejszą możliwą

Bardziej szczegółowo

Instrukcja do ćwiczenia Optyczny żyroskop światłowodowy (Indywidualna pracownia wstępna)

Instrukcja do ćwiczenia Optyczny żyroskop światłowodowy (Indywidualna pracownia wstępna) Instrukcja do ćwiczenia Optyczny żyroskop światłowodowy (Indywidualna pracownia wstępna) 1 Schemat żyroskopu Wiązki biegnące w przeciwną stronę Nawinięty światłowód optyczny Źródło światła Fotodioda Polaryzator

Bardziej szczegółowo

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE LASERY I ICH ZASTOSOWANIE Laboratorium Instrukcja do ćwiczenia nr 5 Temat: Interferometr Michelsona 7.. Cel i zakres ćwiczenia 7 INTERFEROMETR MICHELSONA Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z budową i

Bardziej szczegółowo

Kwantowe przelewy bankowe foton na usługach biznesu

Kwantowe przelewy bankowe foton na usługach biznesu Kwantowe przelewy bankowe foton na usługach biznesu Rafał Demkowicz-Dobrzański Centrum Fizyki Teoretycznej PAN Zakupy w Internecie Secure Socket Layer Bazuje na w wymianie klucza metodą RSA Jak mogę przesłać

Bardziej szczegółowo

Fizyka elektryczność i magnetyzm

Fizyka elektryczność i magnetyzm Fizyka elektryczność i magnetyzm W5 5. Wybrane zagadnienia z optyki 5.1. Światło jako część widma fal elektromagnetycznych. Fale elektromagnetyczne, które współczesny człowiek potrafi wytwarzać, i wykorzystywać

Bardziej szczegółowo

Laboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 3. Pomiar drgao przy pomocy interferometru Michelsona

Laboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 3. Pomiar drgao przy pomocy interferometru Michelsona Laboratorium techniki laserowej Ćwiczenie 3. Pomiar drgao przy pomocy interferometru Michelsona Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych, WET, Politechnika Gdaoska Gdańsk 006 1. Wstęp Celem ćwiczenia

Bardziej szczegółowo

VIII Festiwal Nauki i Sztuki. Wydziale Fizyki UAM

VIII Festiwal Nauki i Sztuki. Wydziale Fizyki UAM VIII Festiwal Nauki i Sztuki na Wydziale Fizyki UAM VIII Festiwal Nauki i Sztuki na Wydziale Fizyki UAM Kryptografia kwantowa raz jeszcze Ryszard Tanaś http://zon8physdamuedupl/~tanas 13 października 2005

Bardziej szczegółowo

Uniwersytet Warszawski Wydział Fizyki. Światłowody

Uniwersytet Warszawski Wydział Fizyki. Światłowody Uniwersytet Warszawski Wydział Fizyki Marcin Polkowski 251328 Światłowody Pracownia Fizyczna dla Zaawansowanych ćwiczenie L6 w zakresie Optyki Streszczenie Celem wykonanego na Pracowni Fizycznej dla Zaawansowanych

Bardziej szczegółowo

BADANIE INTERFERENCJI MIKROFAL PRZY UŻYCIU INTERFEROMETRU MICHELSONA

BADANIE INTERFERENCJI MIKROFAL PRZY UŻYCIU INTERFEROMETRU MICHELSONA ZDNIE 11 BDNIE INTERFERENCJI MIKROFL PRZY UŻYCIU INTERFEROMETRU MICHELSON 1. UKŁD DOŚWIDCZLNY nadajnik mikrofal odbiornik mikrofal 2 reflektory płytka półprzepuszczalna prowadnice do ustawienia reflektorów

Bardziej szczegółowo

Wstęp do komputerów kwantowych

Wstęp do komputerów kwantowych Obwody kwantowe Uniwersytet Łódzki, Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej 2008/2009 Obwody kwantowe Bramki kwantowe 1 Algorytmy kwantowe 2 3 4 Algorytmy kwantowe W chwili obecnej znamy dwie obszerne

Bardziej szczegółowo

Metody Optyczne w Technice. Wykład 5 Interferometria laserowa

Metody Optyczne w Technice. Wykład 5 Interferometria laserowa Metody Optyczne w Technice Wykład 5 nterferometria laserowa Promieniowanie laserowe Wiązka monochromatyczna Duża koherencja przestrzenna i czasowa Niewielka rozbieżność wiązki Duża moc Największa możliwa

Bardziej szczegółowo

Pomiar drogi koherencji wybranych źródeł światła

Pomiar drogi koherencji wybranych źródeł światła Politechnika Gdańska WYDZIAŁ ELEKTRONIKI TELEKOMUNIKACJI I INFORMATYKI Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych Pomiar drogi koherencji wybranych źródeł światła Instrukcja do ćwiczenia laboratoryjnego

Bardziej szczegółowo

falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi

falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich

Bardziej szczegółowo

UMO-2011/01/B/ST7/06234

UMO-2011/01/B/ST7/06234 Załącznik nr 9 do sprawozdania merytorycznego z realizacji projektu badawczego Szybka nieliniowość fotorefrakcyjna w światłowodach półprzewodnikowych do zastosowań w elementach optoelektroniki zintegrowanej

Bardziej szczegółowo

Narodowe Centrum Badań Jądrowych Dział Edukacji i Szkoleń ul. Andrzeja Sołtana 7, Otwock-Świerk

Narodowe Centrum Badań Jądrowych Dział Edukacji i Szkoleń ul. Andrzeja Sołtana 7, Otwock-Świerk Narodowe Centrum Badań Jądrowych Dział Edukacji i Szkoleń ul. Andrzeja Sołtana 7, 05-400 Otwock-Świerk ĆWICZENIE L A B O R A T O R I U M F I Z Y K I A T O M O W E J I J Ą D R O W E J Zastosowanie pojęć

Bardziej szczegółowo

OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki

OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Równania (3.7), pomimo swojej prostoty, nie posiadają poza nielicznymi przypadkami ścisłych rozwiązań,

Bardziej szczegółowo

WZMACNIACZE OPERACYJNE

WZMACNIACZE OPERACYJNE WZMACNIACZE OPERACYJNE Indywidualna Pracownia Elektroniczna Michał Dąbrowski asystent: Krzysztof Piasecki 25 XI 2010 1 Streszczenie Celem wykonywanego ćwiczenia jest zbudowanie i zapoznanie się z zasadą

Bardziej szczegółowo

Detektor Fazowy. Marcin Polkowski 23 stycznia 2008

Detektor Fazowy. Marcin Polkowski 23 stycznia 2008 Detektor Fazowy Marcin Polkowski marcin@polkowski.eu 23 stycznia 2008 Streszczenie Raport z ćwiczenia, którego celem było zapoznanie się z działaniem detektora fazowego umożliwiającego pomiar słabych i

Bardziej szczegółowo

PRAWO OHMA DLA PRĄDU PRZEMIENNEGO

PRAWO OHMA DLA PRĄDU PRZEMIENNEGO ĆWICZENIE 53 PRAWO OHMA DLA PRĄDU PRZEMIENNEGO Cel ćwiczenia: wyznaczenie wartości indukcyjności cewek i pojemności kondensatorów przy wykorzystaniu prawa Ohma dla prądu przemiennego; sprawdzenie prawa

Bardziej szczegółowo

Politechnika Warszawska Instytut Mikroelektroniki i Optoelektroniki Zakład Optoelektroniki

Politechnika Warszawska Instytut Mikroelektroniki i Optoelektroniki Zakład Optoelektroniki Politechnika Warszawska Instytut Mikroelektroniki i Optoelektroniki Zakład Optoelektroniki LASEROWY POMIAR ODLEGŁOŚCI INTERFEROMETREM MICHELSONA Instrukcja wykonawcza do ćwiczenia laboratoryjnego ćwiczenie

Bardziej szczegółowo

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 8 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2014/15

Bardziej szczegółowo

Własności dynamiczne przetworników pierwszego rzędu

Własności dynamiczne przetworników pierwszego rzędu 1 ĆWICZENIE 7. CEL ĆWICZENIA. Własności dynamiczne przetworników pierwszego rzędu Celem ćwiczenia jest poznanie własności dynamicznych przetworników pierwszego rzędu w dziedzinie czasu i częstotliwości

Bardziej szczegółowo

Laboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 5. Modulator PLZT

Laboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 5. Modulator PLZT Laboratorium techniki laserowej Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych, WETI, Politechnika Gdaoska Gdańsk 006 1.Wstęp Rozwój techniki optoelektronicznej spowodował poszukiwania nowych materiałów

Bardziej szczegółowo

Szkoła z przyszłością. Zastosowanie pojęć analizy statystycznej do opracowania pomiarów promieniowania jonizującego

Szkoła z przyszłością. Zastosowanie pojęć analizy statystycznej do opracowania pomiarów promieniowania jonizującego Szkoła z przyszłością szkolenie współfinansowane przez Unię Europejską w ramach Europejskiego Funduszu Społecznego Narodowe Centrum Badań Jądrowych, ul. Andrzeja Sołtana 7, 05-400 Otwock-Świerk ĆWICZENIE

Bardziej szczegółowo

Polaryzacyjne metody zmiany fazy w interferometrii dwuwiązkowej

Polaryzacyjne metody zmiany fazy w interferometrii dwuwiązkowej Polaryzacyjne metody zmiany fazy w interferometrii dwuwiązkowej Cel ćwiczenia: Celem ćwiczenia jest demonstracja i ilościowa analiza wybranych metod dyskretnej i ciągłej zmiany fazy w interferometrach

Bardziej szczegółowo

40. Międzynarodowa Olimpiada Fizyczna Meksyk, lipca 2009 r. DWÓJŁOMNOŚĆ MIKI

40. Międzynarodowa Olimpiada Fizyczna Meksyk, lipca 2009 r. DWÓJŁOMNOŚĆ MIKI ZADANIE DOŚWIADCZALNE 2 DWÓJŁOMNOŚĆ MIKI W tym doświadczeniu zmierzysz dwójłomność miki (kryształu szeroko używanego w optycznych elementach polaryzujących). WYPOSAŻENIE Oprócz elementów 1), 2) i 3) powinieneś

Bardziej szczegółowo

Wzmacniacze operacyjne

Wzmacniacze operacyjne Wzmacniacze operacyjne Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest badanie podstawowych układów pracy wzmacniaczy operacyjnych. Wymagania Wstęp 1. Zasada działania wzmacniacza operacyjnego. 2. Ujemne sprzężenie

Bardziej szczegółowo

7. Identyfikacja defektów badanego obiektu

7. Identyfikacja defektów badanego obiektu 7. Identyfikacja defektów badanego obiektu Pierwszym krokiem na drodze do identyfikacji defektów było przygotowanie tzw. odcisku palca poszczególnych defektów. W tym celu został napisany program Gaussian

Bardziej szczegółowo

Dyspersja światłowodów Kompensacja i pomiary

Dyspersja światłowodów Kompensacja i pomiary Dyspersja światłowodów Kompensacja i pomiary Prezentacja zawiera kopie folii omawianych na wykładzie. Niniejsze opracowanie chronione jest prawem autorskim. Wykorzystanie niekomercyjne dozwolone pod warunkiem

Bardziej szczegółowo

W celu obliczenia charakterystyki częstotliwościowej zastosujemy wzór 1. charakterystyka amplitudowa 0,

W celu obliczenia charakterystyki częstotliwościowej zastosujemy wzór 1. charakterystyka amplitudowa 0, Bierne obwody RC. Filtr dolnoprzepustowy. Filtr dolnoprzepustowy jest układem przenoszącym sygnały o małej częstotliwości bez zmian, a powodującym tłumienie i opóźnienie fazy sygnałów o większych częstotliwościach.

Bardziej szczegółowo

Zjawiska w niej występujące, jeśli jest ona linią długą: Definicje współczynników odbicia na początku i końcu linii długiej.

Zjawiska w niej występujące, jeśli jest ona linią długą: Definicje współczynników odbicia na początku i końcu linii długiej. 1. Uproszczony schemat bezstratnej (R = 0) linii przesyłowej sygnałów cyfrowych. Zjawiska w niej występujące, jeśli jest ona linią długą: odbicie fali na końcu linii; tłumienie fali; zniekształcenie fali;

Bardziej szczegółowo

Katedra Fizyki Ciała Stałego Uniwersytetu Łódzkiego. Ćwiczenie 2 Badanie funkcji korelacji w przebiegach elektrycznych.

Katedra Fizyki Ciała Stałego Uniwersytetu Łódzkiego. Ćwiczenie 2 Badanie funkcji korelacji w przebiegach elektrycznych. Katedra Fizyki Ciała Stałego Uniwersytetu Łódzkiego Ćwiczenie Badanie unkcji korelacji w przebiegach elektrycznych. Cel ćwiczenia: Celem ćwiczenia jest zbadanie unkcji korelacji w okresowych sygnałach

Bardziej szczegółowo

FACULTY OF ADVANCED TECHNOLOGIES AND CHEMISTRY. Wprowadzenie Podstawowe prawa Przetwarzanie sygnału obróbka optyczna obróbka elektroniczna

FACULTY OF ADVANCED TECHNOLOGIES AND CHEMISTRY. Wprowadzenie Podstawowe prawa Przetwarzanie sygnału obróbka optyczna obróbka elektroniczna Interferometry światłowodowe Wprowadzenie Podstawowe prawa Przetwarzanie sygnału obróbka optyczna obróbka elektroniczna Wprowadzenie Układy te stanowią nową klasę czujników, gdzie podstawowy mechanizm

Bardziej szczegółowo

VIII. TELEPORTACJA KWANTOWA Janusz Adamowski

VIII. TELEPORTACJA KWANTOWA Janusz Adamowski VIII. TELEPORTACJA KWANTOWA Janusz Adamowski 1 1 Wprowadzenie Teleportacja kwantowa polega na przesyłaniu stanów cząstek kwantowych na odległość od nadawcy do odbiorcy. Przesyłane stany nie są znane nadawcy

Bardziej szczegółowo

Seminarium: Efekty kwantowe w informatyce

Seminarium: Efekty kwantowe w informatyce Seminarium: Efekty kwantowe w informatyce Aleksander Mądry Sprawy organizacyjne Spotykamy się w piątki o 12:15 w sali 105. Sprawy organizacyjne Spotykamy się w piątki o 12:15 w sali 105. Każdy kto będzie

Bardziej szczegółowo

Zjawisko interferencji fal

Zjawisko interferencji fal Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich

Bardziej szczegółowo

Liczby zespolone. x + 2 = 0.

Liczby zespolone. x + 2 = 0. Liczby zespolone 1 Wiadomości wstępne Rozważmy równanie wielomianowe postaci x + 2 = 0. Współczynniki wielomianu stojącego po lewej stronie są liczbami całkowitymi i jedyny pierwiastek x = 2 jest liczbą

Bardziej szczegółowo

Β2 - DETEKTOR SCYNTYLACYJNY POZYCYJNIE CZUŁY

Β2 - DETEKTOR SCYNTYLACYJNY POZYCYJNIE CZUŁY Β2 - DETEKTOR SCYNTYLACYJNY POZYCYJNIE CZUŁY I. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z zasadą działania detektorów pozycyjnie czułych poprzez pomiar prędkości światła w materiale scyntylatora

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie 12. Wprowadzenie teoretyczne

Ćwiczenie 12. Wprowadzenie teoretyczne Ćwiczenie 12 Hologram cyfrowy. I. Wstęp Wprowadzenie teoretyczne Ze względu na sposób zapisu i odtworzenia, hologramy można podzielić na trzy grupy: klasyczne, syntetyczne i cyfrowe. Hologramy klasyczny

Bardziej szczegółowo

Wykład III. Interferencja fal świetlnych i zasada Huygensa-Fresnela

Wykład III. Interferencja fal świetlnych i zasada Huygensa-Fresnela Wykład III Interferencja fal świetlnych i zasada Huygensa-Fresnela Interferencja fal płaskich Na kliszy fotograficznej, leżącej na płaszczyźnie z=0 rejestrujemy interferencję dwóch fal płaskich, o tej

Bardziej szczegółowo

LABORATORIUM POMIARY W AKUSTYCE. ĆWICZENIE NR 4 Pomiar współczynników pochłaniania i odbicia dźwięku oraz impedancji akustycznej metodą fali stojącej

LABORATORIUM POMIARY W AKUSTYCE. ĆWICZENIE NR 4 Pomiar współczynników pochłaniania i odbicia dźwięku oraz impedancji akustycznej metodą fali stojącej LABORATORIUM POMIARY W AKUSTYCE ĆWICZENIE NR 4 Pomiar współczynników pochłaniania i odbicia dźwięku oraz impedancji akustycznej metodą fali stojącej 1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest poznanie metody

Bardziej szczegółowo

Liczby zespolone. Magdalena Nowak. 23 marca Uniwersytet Śląski

Liczby zespolone. Magdalena Nowak. 23 marca Uniwersytet Śląski Uniwersytet Śląski 23 marca 2012 Ciało liczb zespolonych Rozważmy zbiór C = R R, czyli C = {(x, y) : x, y R}. W zbiorze C definiujemy następujące działania: dodawanie: mnożenie: (a, b) + (c, d) = (a +

Bardziej szczegółowo

TEORIA OBWODÓW I SYGNAŁÓW LABORATORIUM

TEORIA OBWODÓW I SYGNAŁÓW LABORATORIUM TEORIA OBWODÓW I SYGNAŁÓW LABORATORIUM AKADEMIA MORSKA Katedra Telekomunikacji Morskiej ĆWICZENIE 3 BADANIE CHARAKTERYSTYK CZASOWYCH LINIOWYCH UKŁADÓW RLC. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia są pomiary i analiza

Bardziej szczegółowo

WEKTORY I WARTOŚCI WŁASNE MACIERZY. = λ c (*) problem przybliżonego rozwiązania zagadnienia własnego dla operatorów w mechanice kwantowej

WEKTORY I WARTOŚCI WŁASNE MACIERZY. = λ c (*) problem przybliżonego rozwiązania zagadnienia własnego dla operatorów w mechanice kwantowej WEKTORY I WARTOŚCI WŁASNE MACIERZY Ac λ c (*) ( A λi) c nietrywialne rozwiązanie gdy det A λi problem przybliżonego rozwiązania zagadnienia własnego dla operatorów w mechanice kwantowej A - macierzowa

Bardziej szczegółowo

fotony i splątanie Jacek Matulewski Karolina Słowik Jarosław Zaremba Jacek Jurkowski MECHANIKA KWANTOWA DLA NIEFIZYKÓW

fotony i splątanie Jacek Matulewski Karolina Słowik Jarosław Zaremba Jacek Jurkowski MECHANIKA KWANTOWA DLA NIEFIZYKÓW fotony i splątanie Jacek Matulewski Karolina Słowik Jarosław Zaremba Jacek Jurkowski MECHANIKA KWANTOWA DLA NIEFIZYKÓW wektory pojedyncze fotony paradoks EPR Wielkości wektorowe w fizyce punkt zaczepienia

Bardziej szczegółowo

Kryptografia kwantowa

Kryptografia kwantowa Kryptografia kwantowa Wykład popularno-naukowy dla młodzieży szkół średnich Ryszard Tanaś http://zon8physdamuedupl/~tanas 20 marca 2002 Enigma niemiecka maszyna szyfrująca Marian Rejewski Jerzy Różycki

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie 1 Metody pomiarowe i opracowywanie danych doświadczalnych.

Ćwiczenie 1 Metody pomiarowe i opracowywanie danych doświadczalnych. Ćwiczenie 1 Metody pomiarowe i opracowywanie danych doświadczalnych. Ćwiczenie ma następujące części: 1 Pomiar rezystancji i sprawdzanie prawa Ohma, metoda najmniejszych kwadratów. 2 Pomiar średnicy pręta.

Bardziej szczegółowo

Spis treści. Przedmowa... XI. Rozdział 1. Pomiar: jednostki miar... 1. Rozdział 2. Pomiar: liczby i obliczenia liczbowe... 16

Spis treści. Przedmowa... XI. Rozdział 1. Pomiar: jednostki miar... 1. Rozdział 2. Pomiar: liczby i obliczenia liczbowe... 16 Spis treści Przedmowa.......................... XI Rozdział 1. Pomiar: jednostki miar................. 1 1.1. Wielkości fizyczne i pozafizyczne.................. 1 1.2. Spójne układy miar. Układ SI i jego

Bardziej szczegółowo

Fizyka dla wszystkich

Fizyka dla wszystkich Fizyka dla wszystkich Wykład popularny dla młodzieży szkół średnich Splątane kubity czyli rzecz o informatyce kwantowej Ryszard Tanaś http://zon8.physd.amu.edu.pl/~tanas 21 kwietnia 2004 Spis treści 1

Bardziej szczegółowo

Laboratorum 2 Badanie filtru dolnoprzepustowego P O P R A W A

Laboratorum 2 Badanie filtru dolnoprzepustowego P O P R A W A Laboratorum 2 Badanie filtru dolnoprzepustowego P O P R A W A Marcin Polkowski (251328) 15 marca 2007 r. Spis treści 1 Cel ćwiczenia 2 2 Techniczny i matematyczny aspekt ćwiczenia 2 3 Pomiary - układ RC

Bardziej szczegółowo

Tranzystor bipolarny LABORATORIUM 5 i 6

Tranzystor bipolarny LABORATORIUM 5 i 6 Tranzystor bipolarny LABORATORIUM 5 i 6 Marcin Polkowski (251328) 10 maja 2007 r. Spis treści I Laboratorium 5 2 1 Wprowadzenie 2 2 Pomiary rodziny charakterystyk 3 II Laboratorium 6 7 3 Wprowadzenie 7

Bardziej szczegółowo

WYBRANE TECHNIKI SPEKTROSKOPII LASEROWEJ ROZDZIELCZEJ W CZASIE prof. Halina Abramczyk Laboratory of Laser Molecular Spectroscopy

WYBRANE TECHNIKI SPEKTROSKOPII LASEROWEJ ROZDZIELCZEJ W CZASIE prof. Halina Abramczyk Laboratory of Laser Molecular Spectroscopy WYBRANE TECHNIKI SPEKTROSKOPII LASEROWEJ ROZDZIELCZEJ W CZASIE 1 Ze względu na rozdzielczość czasową metody, zależną od długości trwania impulsu, spektroskopię dzielimy na: nanosekundową (10-9 s) pikosekundową

Bardziej szczegółowo

Informatyka kwantowa. Zaproszenie do fizyki. Zakład Optyki Nieliniowej. wykład z cyklu. Ryszard Tanaś. mailto:tanas@kielich.amu.edu.

Informatyka kwantowa. Zaproszenie do fizyki. Zakład Optyki Nieliniowej. wykład z cyklu. Ryszard Tanaś. mailto:tanas@kielich.amu.edu. Zakład Optyki Nieliniowej http://zon8.physd.amu.edu.pl 1/35 Informatyka kwantowa wykład z cyklu Zaproszenie do fizyki Ryszard Tanaś Umultowska 85, 61-614 Poznań mailto:tanas@kielich.amu.edu.pl Spis treści

Bardziej szczegółowo

LI OLIMPIADA FIZYCZNA ETAP II Zadanie doświadczalne

LI OLIMPIADA FIZYCZNA ETAP II Zadanie doświadczalne LI OLIMPIADA FIZYCZNA ETAP II Zadanie doświadczalne ZADANIE D1 Cztery identyczne diody oraz trzy oporniki o oporach nie różniących się od siebie o więcej niż % połączono szeregowo w zamknięty obwód elektryczny.

Bardziej szczegółowo

Laboratorium Informatyki Optycznej ĆWICZENIE 3. Dwuekspozycyjny hologram Fresnela

Laboratorium Informatyki Optycznej ĆWICZENIE 3. Dwuekspozycyjny hologram Fresnela ĆWICZENIE 3 Dwuekspozycyjny hologram Fresnela 1. Wprowadzenie Holografia umożliwia zapis pełnej informacji o obiekcie, zarówno amplitudowej, jak i fazowej. Dzięki temu można m.in. odtwarzać trójwymiarowe

Bardziej szczegółowo

Komputerowa Analiza Danych Doświadczalnych

Komputerowa Analiza Danych Doświadczalnych Komputerowa Analiza Danych Doświadczalnych dr inż. Adam Kisiel kisiel@if.pw.edu.pl pokój 117b (12b) 1 Materiały do wykładu Transparencje do wykładów: http://www.if.pw.edu.pl/~kisiel/kadd/kadd.html Literatura

Bardziej szczegółowo

0 + 0 = 0, = 1, = 1, = 0.

0 + 0 = 0, = 1, = 1, = 0. 5 Kody liniowe Jak już wiemy, w celu przesłania zakodowanego tekstu dzielimy go na bloki i do każdego z bloków dodajemy tak zwane bity sprawdzające. Bity te są w ścisłej zależności z bitami informacyjnymi,

Bardziej szczegółowo

Wyznaczanie bezwzględnej aktywności źródła 60 Co. Tomasz Winiarski

Wyznaczanie bezwzględnej aktywności źródła 60 Co. Tomasz Winiarski Wyznaczanie bezwzględnej aktywności źródła 60 Co metoda koincydencyjna. Tomasz Winiarski 24 kwietnia 2001 WSTEP TEORETYCZNY Rozpad promieniotwórczy i czas połowicznego zaniku. Rozpad promieniotwórczy polega

Bardziej szczegółowo

Autokoherentny pomiar widma laserów półprzewodnikowych. autorzy: Łukasz Długosz Jacek Konieczny

Autokoherentny pomiar widma laserów półprzewodnikowych. autorzy: Łukasz Długosz Jacek Konieczny Autokoherentny pomiar widma laserów półprzewodnikowych autorzy: Łukasz Długosz Jacek Konieczny Systemy koherentne wstęp Systemy transmisji światłowodowej wykorzystujące podczas procesu transmisji światło

Bardziej szczegółowo

Internet kwantowy. (z krótkim wstępem do informatyki kwantowej) Jarosław Miszczak. Instytut Informatyki Teoretycznej i Stosowanej PAN

Internet kwantowy. (z krótkim wstępem do informatyki kwantowej) Jarosław Miszczak. Instytut Informatyki Teoretycznej i Stosowanej PAN Internet kwantowy (z krótkim wstępem do informatyki kwantowej) Jarosław Miszczak Instytut Informatyki Teoretycznej i Stosowanej PAN 16. stycznia 2012 Plan wystąpienia 1 Skąd się biorą stany kwantowe? Jak

Bardziej szczegółowo

Wstęp do optyki i fizyki materii skondensowanej. O: Wojciech Wasilewski FMS: Mateusz Goryca

Wstęp do optyki i fizyki materii skondensowanej. O: Wojciech Wasilewski FMS: Mateusz Goryca Wstęp do optyki i fizyki materii skondensowanej O: Wojciech Wasilewski FMS: Mateusz Goryca 1 Zasady części O Wykład przeglądowy Ćwiczenia rozszerzające lub ilustrujące Sprawdzane prace domowe psi.fuw.edu.pl/main/wdoifms

Bardziej szczegółowo

Promieniowanie dipolowe

Promieniowanie dipolowe Promieniowanie dipolowe Potencjały opóźnione φ i A dla promieniowanie punktowego dipola elektrycznego wygodnie jest wyrażać przez wektor Hertza Z φ = ϵ 0 Z, spełniający niejednorodne równanie falowe A

Bardziej szczegółowo

OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki

OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 2006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Rezonansowe oddziaływanie układu atomowego z promieniowaniem "! "!! # $%&'()*+,-./-(01+'2'34'*5%.25%&+)*-(6

Bardziej szczegółowo

Statyczne badanie wzmacniacza operacyjnego - ćwiczenie 7

Statyczne badanie wzmacniacza operacyjnego - ćwiczenie 7 Statyczne badanie wzmacniacza operacyjnego - ćwiczenie 7 1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z podstawowymi zastosowaniami wzmacniacza operacyjnego, poznanie jego charakterystyki przejściowej

Bardziej szczegółowo

INSTRUKCJA LABORATORIUM Metrologia techniczna i systemy pomiarowe.

INSTRUKCJA LABORATORIUM Metrologia techniczna i systemy pomiarowe. INSTRUKCJA LABORATORIUM Metrologia techniczna i systemy pomiarowe. MTiSP pomiary częstotliwości i przesunięcia fazowego MTiSP 003 Autor: dr inż. Piotr Wyciślok Strona 1 / 8 Cel Celem ćwiczenia jest wykorzystanie

Bardziej szczegółowo

Kryptografia. z elementami kryptografii kwantowej. Ryszard Tanaś Wykład 13

Kryptografia. z elementami kryptografii kwantowej. Ryszard Tanaś   Wykład 13 Kryptografia z elementami kryptografii kwantowej Ryszard Tanaś http://zon8.physd.amu.edu.pl/~tanas Wykład 13 Spis treści 19 Algorytmy kwantowe 3 19.1 Bit kwantowy kubit (qubit)........... 3 19. Twierdzenie

Bardziej szczegółowo

Wyznaczanie współczynnika załamania światła

Wyznaczanie współczynnika załamania światła Ćwiczenie O2 Wyznaczanie współczynnika załamania światła O2.1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest wyznaczenie współczynnika załamania światła dla przeźroczystych, płaskorównoległych płytek wykonanych z

Bardziej szczegółowo

Politechnika Warszawska

Politechnika Warszawska Politechnika Warszawska Wydział Elektryczny Laboratorium Teletechniki Skrypt do ćwiczenia T.03 Podstawowe zasady modulacji amlitudy na przykładzie modulacji DSB 1. Podstawowe zasady modulacji amplitudy

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie nr 2: ZaleŜność okresu drgań wahadła od amplitudy

Ćwiczenie nr 2: ZaleŜność okresu drgań wahadła od amplitudy Wydział PRACOWNIA FIZYCZNA WFiIS AGH Imię i nazwisko 1. 2. Temat: Rok Grupa Zespół Nr ćwiczenia Data wykonania Data oddania Zwrot do popr. Data oddania Data zaliczenia OCENA Ćwiczenie nr 2: ZaleŜność okresu

Bardziej szczegółowo

γ6 Liniowy Model Pozytonowego Tomografu Emisyjnego

γ6 Liniowy Model Pozytonowego Tomografu Emisyjnego γ6 Liniowy Model Pozytonowego Tomografu Emisyjnego Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zaprezentowanie zasady działania pozytonowego tomografu emisyjnego. W doświadczeniu użyjemy detektory scyntylacyjne

Bardziej szczegółowo

Laboratorium techniki laserowej Ćwiczenie 2. Badanie profilu wiązki laserowej

Laboratorium techniki laserowej Ćwiczenie 2. Badanie profilu wiązki laserowej Laboratorium techniki laserowej Ćwiczenie 2. Badanie profilu wiązki laserowej 1. Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych, WETI, Politechnika Gdaoska Gdańsk 2006 1. Wstęp Pomiar profilu wiązki

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie z fizyki Doświadczalne wyznaczanie ogniskowej soczewki oraz współczynnika załamania światła

Ćwiczenie z fizyki Doświadczalne wyznaczanie ogniskowej soczewki oraz współczynnika załamania światła Ćwiczenie z fizyki Doświadczalne wyznaczanie ogniskowej soczewki oraz współczynnika załamania światła Michał Łasica klasa IIId nr 13 22 grudnia 2006 1 1 Doświadczalne wyznaczanie ogniskowej soczewki 1.1

Bardziej szczegółowo

Interferencyjny pomiar krzywizny soczewki przy pomocy pierścieni Newtona

Interferencyjny pomiar krzywizny soczewki przy pomocy pierścieni Newtona Interferencyjny pomiar krzywizny soczewki przy pomocy pierścieni Newtona Jakub Orłowski 6 listopada 2012 Streszczenie W doświadczeniu dokonano pomiaru krzywizny soczewki płasko-wypukłej z wykorzystaniem

Bardziej szczegółowo

BADANIE INTERFEROMETRU YOUNGA

BADANIE INTERFEROMETRU YOUNGA Celem ćwiczenia jest: BADANIE INTERFEROMETRU YOUNGA 1. poznanie podstawowych właściwości interferometru z podziałem czoła fali w oświetleniu monochromatycznym i świetle białym, 2. demonstracja możliwości

Bardziej szczegółowo

Kryptografia kwantowa

Kryptografia kwantowa Kryptografia kwantowa Krzysztof Maćkowiak DGA SECURE 2006 Plan referatu Wprowadzenie, podstawowe pojęcia Algorytm Grovera Algorytm Shora Algorytm Bennetta-Brassarda Algorytm Bennetta Praktyczne zastosowanie

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 19, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz

Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 19, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 9, 08.2.207 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Radosław Łapkiewicz Wykład 8 - przypomnienie

Bardziej szczegółowo

Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni. Dla próżni równania Maxwella w tzw. postaci różniczkowej są następujące:

Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni. Dla próżni równania Maxwella w tzw. postaci różniczkowej są następujące: Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni Dla próżni równania Maxwella w tzw postaci różniczkowej są następujące:, gdzie E oznacza pole elektryczne, B indukcję pola magnetycznego a i

Bardziej szczegółowo

Przetworniki cyfrowo analogowe oraz analogowo - cyfrowe

Przetworniki cyfrowo analogowe oraz analogowo - cyfrowe Przetworniki cyfrowo analogowe oraz analogowo - cyfrowe Przetworniki cyfrowo / analogowe W cyfrowych systemach pomiarowych często zachodzi konieczność zmiany sygnału cyfrowego na analogowy, np. w celu

Bardziej szczegółowo

WSKAZÓWKI DO WYKONANIA SPRAWOZDANIA Z WYRÓWNAWCZYCH ZAJĘĆ LABORATORYJNYCH

WSKAZÓWKI DO WYKONANIA SPRAWOZDANIA Z WYRÓWNAWCZYCH ZAJĘĆ LABORATORYJNYCH WSKAZÓWKI DO WYKONANIA SPRAWOZDANIA Z WYRÓWNAWCZYCH ZAJĘĆ LABORATORYJNYCH Dobrze przygotowane sprawozdanie powinno zawierać następujące elementy: 1. Krótki wstęp - maksymalnie pół strony. W krótki i zwięzły

Bardziej szczegółowo

Teoria przetwarzania A/C i C/A.

Teoria przetwarzania A/C i C/A. Teoria przetwarzania A/C i C/A. Autor: Bartłomiej Gorczyński Cyfrowe metody przetwarzania sygnałów polegają na przetworzeniu badanego sygnału analogowego w sygnał cyfrowy reprezentowany ciągiem słów binarnych

Bardziej szczegółowo

Rozkład normalny, niepewność standardowa typu A

Rozkład normalny, niepewność standardowa typu A Podstawy Metrologii i Technik Eksperymentu Laboratorium Rozkład normalny, niepewność standardowa typu A Instrukcja do ćwiczenia nr 1 Zakład Miernictwa i Ochrony Atmosfery Wrocław, listopad 2010 r. Podstawy

Bardziej szczegółowo

Wstęp do Modelu Standardowego

Wstęp do Modelu Standardowego Wstęp do Modelu Standardowego Plan (Uzupełnienie matematyczne II) Abstrakcyjna przestrzeń stanów Podstawowe własności Iloczyn skalarny amplitudy prawdopodobieństwa Operatory i ich hermitowskość Wektory

Bardziej szczegółowo

HISTOGRAM. Dr Adam Michczyński - METODY ANALIZY DANYCH POMIAROWYCH Liczba pomiarów - n. Liczba pomiarów - n k 0.5 N = N =

HISTOGRAM. Dr Adam Michczyński - METODY ANALIZY DANYCH POMIAROWYCH Liczba pomiarów - n. Liczba pomiarów - n k 0.5 N = N = HISTOGRAM W pewnych przypadkach interesuje nas nie tylko określenie prawdziwej wartości mierzonej wielkości, ale także zbadanie całego rozkład prawdopodobieństwa wyników pomiarów. W takim przypadku wyniki

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 19, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 19, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 19, 27.04.2012 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Wykład 18 - przypomnienie

Bardziej szczegółowo

Następnie przypominamy (dla części studentów wprowadzamy) podstawowe pojęcia opisujące funkcje na poziomie rysunków i objaśnień.

Następnie przypominamy (dla części studentów wprowadzamy) podstawowe pojęcia opisujące funkcje na poziomie rysunków i objaśnień. Zadanie Należy zacząć od sprawdzenia, co studenci pamiętają ze szkoły średniej na temat funkcji jednej zmiennej. Na początek można narysować kilka krzywych na tle układu współrzędnych (funkcja gładka,

Bardziej szczegółowo

1 Płaska fala elektromagnetyczna

1 Płaska fala elektromagnetyczna 1 Płaska fala elektromagnetyczna 1.1 Fala w wolnej przestrzeni Rozwiązanie równań Maxwella dla zespolonych amplitud pól przemiennych sinusoidalnie, reprezentujące płaską falę elektromagnetyczną w wolnej

Bardziej szczegółowo

Własności światła laserowego

Własności światła laserowego Własności światła laserowego Cechy światła laserowego: rozbieżność (równoległość) wiązki, pasmo spektralne, gęstość mocy oraz spójność (koherencja). Równoległość wiązki Dyfrakcyjną rozbieżność kątową awkącie

Bardziej szczegółowo

Układy równań i nierówności liniowych

Układy równań i nierówności liniowych Układy równań i nierówności liniowych Wiesław Krakowiak 1 grudnia 2010 1 Układy równań liniowych DEFINICJA 11 Układem równań m liniowych o n niewiadomych X 1,, X n, nazywamy układ postaci: a 11 X 1 + +

Bardziej szczegółowo

Informatyka kwantowa. Karol Bartkiewicz

Informatyka kwantowa. Karol Bartkiewicz Informatyka kwantowa Karol Bartkiewicz Informacja = Wielkość fizyczna Jednostka informacji: Zasada Landauera: I A =log 2 k B T ln 2 1 P A R. Landauer, Fundamental Physical Limitations of the Computational

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie ELE. Jacek Grela, Łukasz Marciniak 3 grudnia Rys.1 Schemat wzmacniacza ładunkowego.

Ćwiczenie ELE. Jacek Grela, Łukasz Marciniak 3 grudnia Rys.1 Schemat wzmacniacza ładunkowego. Ćwiczenie ELE Jacek Grela, Łukasz Marciniak 3 grudnia 2009 1 Wstęp teoretyczny 1.1 Wzmacniacz ładunkoczuły Rys.1 Schemat wzmacniacza ładunkowego. C T - adaptor ładunkowy, i - źródło prądu reprezentujące

Bardziej szczegółowo

Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie

Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie napisał Michał Wierzbicki Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie Prędkość grupowa paczki falowej Paczka falowa jest superpozycją fal o różnej częstości biegnących wzdłuż osi z.

Bardziej szczegółowo

Ćwicz. 4 Elementy wykonawcze EWA/PP

Ćwicz. 4 Elementy wykonawcze EWA/PP 1. Wprowadzenie Temat ćwiczenia: Przekaźniki półprzewodnikowe Istnieje kilka rodzajów przekaźników półprzewodnikowych. Zazwyczaj są one sterowane optoelektrycznie z pełną izolacja galwaniczną napięcia

Bardziej szczegółowo

Zaprojektowanie i zbadanie dyskryminatora amplitudy impulsów i generatora impulsów prostokątnych (inaczej multiwibrator astabilny).

Zaprojektowanie i zbadanie dyskryminatora amplitudy impulsów i generatora impulsów prostokątnych (inaczej multiwibrator astabilny). WFiIS LABOATOIM Z ELEKTONIKI Imię i nazwisko:.. TEMAT: OK GPA ZESPÓŁ N ĆWICZENIA Data wykonania: Data oddania: Zwrot do poprawy: Data oddania: Data zliczenia: OCENA CEL ĆWICZENIA Zaprojektowanie i zbadanie

Bardziej szczegółowo